Download Trabajo y energía Teorema del trabajo y la energía: WAB =∫xA dx F

Trabajo y energía
Teorema del trabajo y la energía:
WAB =
Z
xB
~ =m
d ~x F
xA
Z
xB
xA
d ~v
=m
d ~x
dt
Z
vB
vA
1
2
2
− vA
)
d ~v ~v = m(vB
2
Consideremos el movimiento de una carga puntual de masa m y carga q en presencia de
~ Se tienen dos manera de calcular el trabajo realizado por el campo
campo electrostático E
eléctrico para mover la carga de A a B a lo largo de una curva C
2
2
1. WAB = mvB
/2 − mvA
/2
R
~
2. WAB = q C d ~x E
Potencial eléctrico
Potencial Eléctrico
Calculemos el trabajo realizado por el campo eléctrico para llevar una carga de prueba q desde
~x1 hasta ~x2, a lo largo de una curva C:
WC =
Z
~ (x
dx
~ ′q E
~ ′)
C
Usando la ley de Coulomb, se obtiene:
Z
Z
(x
~ ′ − ~x ′′)
3 ′′
′′
′
WC = qk d ~x ρ(x
~ ) d ~x 3
′′
′
~
x − ~x V
C
Potencial eléctrico
Pero,
(x
~ ′−x
~ ′′)
∂
3i = − ′
x
~ ′ − ~x ′′
∂xi
! Z
(x
~ ′ − ~x ′′)
1
1
1
′
d ~x −
3 =
,
x
x
~ ′ − ~x ′′
~ ′ − ~x ′′
|x~1 − ~x ′′| |x~2 − ~x ′′|
C
Notar el hecho fundamental: La integral no depende de la curva C. Sólo depende de los
puntos inciales y finales. En particular si C es una curva cerrada, la integral se anula.
Finalmente se tiene:
W = qΦ(x
~ 1) − qΦ(x
~ 2)
Z
~ ′′)
3 ′′ ρ(x
Φ(x
~ ) = k d ~x
|x
~ − ~x ′′|
V
Φ(x
~ ) es el potencial electrostático debido a la distribución de carga ρ en el punto ~x . Dado
que lo que se mide es el trabajo W , el potencial electróstático está definido unívocamente
salvo una constante aditiva Φ0.
2
2
Usando el Teorema del Trabajo y la Energía se tiene que:WAB = m vB
/2 − m vA
/2 =
qΦ(x
~ A) − qΦ(x
~ B ).
1
2
m vB
2
1
2
+ qΦ(x
~ B ) = 2 m vA
+ qΦ(x
~ A). La energía mecánica (cinética más potencial) se
conserva. U = qΦ es la energía potencial electrostática.
Rotor de E
Sabemos que la ley de Coulomb implica la existencia del potencial electrostático. Esto es una
consecuencia de la ecuación:
I
d ~x .E = 0
C
para toda curva cerrada C. Utilicemos el teorema del Rotor
I
~=
d ~xE
C
Z
S
~
~
~
dS. ∇×E =0
Para toda superficie S cuyo borde es la curva C. Por lo tanto:
~ ×E
~ (x
∇
~ ) =~0
Esta última ecuación es equivalente a la existencia del potencial electrostático. Dice que la
fuerza de Coulomb es conservativa . Esta ecuación sólo vale en electrostática y debe ser
modificada cuando los campos varían en el tiempo.
Potencial Eléctrico
Recordando que la energía potencial debida a una fuerza conservativa se define por W =
U (x
~ 1) − U (x
~ 2), obtenemos la energía potencial electrostática:U = q Φ.
Similarmente:
Z
Z
′)
(x
~
−
~
x
∂
1
∂
i
3 ′
′) −
Ei (x
~ ) = k d 3~x ′ ρ(x
~ ′)
=
k
d
~
x
ρ(x
~
=
−
Φ(x
~)
∂xi |x
~ − ~x ′|
∂xi
|x
~ − ~x ′|3
V
V
Superficie equipotencial: Φ(x
~ ) = Φ0(constante)
El potencial electrostático crece en la
dirección contraria al campo eléctrico.
El campo eléctrico es perpendicular
a una superficie equipotencial
El voltaje se mide en voltios(V), siendo 1V =
1 J/C
Potencial Eléctrico
Similarmente, se tiene:
Z
~
b
~
a
~ (x
d ~x .E
~)=−
Z
~
b
~
a
dx
~ .∇Φ = −Φ ~b + Φ(a
~)
Φ ~b − Φ(a
~)=−
~b
C
~a
R
~
b
C~
a
~
b
~ (x
d ~x .E
~)
~
a
~b
C
C’
Z
-C’
~a
~ (x
d ~x .E
~)−
R
~
b
′
C ~
a
R
~
b
C~
a
~ (x
d ~x .E
~ )=
H
~ (x
d ~x .E
~ ) no depende de C. Se tiene:
C −C ′
~ (x
dx
~ .E
~)=0
Electron Volt
Habiendo definido el voltio, tenemos maneras equivalentes de definir las unidades del campo
eléctrico. Sabemos que el campo eléctrico se mide en N /C, pero ahora podemos medirlo en
V /m, el cual resula más utilizado en la práctica.
En Física atómica resulta introducir una nueva unidad de energía, más apropiada a las
dimensiones atómicas.
Un electrón-volt es la energía que gana un electrón al ser acelerado por una diferencia de
potencial de un voltio.
Como e = 1.6 × 10−19C se tiene que:
1 electrón-voltio(eV)=1.6 × 10−19J .
1keV=103eV;1 MeV = 106eV;1GeV = 109eV;1TeV = 1012eV.
Potencial Ejemplos
• Potencial debido a una carga puntual
Q. Elijamos el origen del sistema
coordenado en la posición de la carga.
Como el trabajo no depende del camino,
tomemos una curva radial entre r1 y r2.
Z r2
dr
W = qkQ
=
2
r
r1 1
Q
1
−
,
Φ(r) = k + Φ0,
qkQ
r
r1 r2
Eligiendo el potencial en infinito igual a cero,
Q
se tiene Φ(r) = k r .
Superficies equipotenciales: r=constante.
Son esferas centradas en la carga.
Figura 1. Potencial debido a una carga positiva
Figura 2. Potencial debido a una carga negativa
Potencial Ejemplos
~ 0. Elegimos un camino en la dirección del campo.
• Campo eléctrico constante E
Z
x2
W = q E0
x1
dx = q E0(x2 − x1) Φ(x) = −E0x + Φ0
~ 0.x
Tomando el potencial nulo en el origen se tiene:Φ(x
~ ) = −E0x = − E
~
Superficies equipotenciales x = constante. Son planos perpendiculares al campo
~ 0.
eléctrico E
Potencial de una línea infinita
~ = 2kρ r̂
E
r
r es la distancia radial perpendicular a la línea. Elegimos una trayectoria radial.
W = 2kρq
Z
r2
r1
r
dr
= 2kρq(ln (r2) − ln (r1)) Φ(r) = −2kρln
r0
r
Hemos fijado arbitrariamente el potencial a cero en r = r0.
Superficies equipotenciales: r=constante. Son mantos de cilindro centrados en la línea
cargada.
Potencial de un plano infinito
~ = 2πkσsgn(z)kˆ
E
Tomemos un camino en la dirección kˆ, perpendicular al plano cargado.
W = 2πkσq
Z
z2
dz sgn(z) = 2πkσq
z1
z2 − z1, z2 > 0, z1 > 0
z1 − z2, z2 < 0, z1 < 0
Φ(z) =
−2πkσz, z > 0
2πkσz, z < 0
Escogimos el potencial nulo sobre el plano cargado.Φ(z) = −2πkσ|z |
Superficies equipotenciales: z=constante. Son planos paralelos al plano cargado.
Potencial de un dipolo
El potencial del dipolo es debido a las dos cargas que lo componen:
n̂.x
~
Q
Q
−k
, |x
~ − ln̂ |−1 = |x
~ |−1 1 + l
|x
~ |2
|x
~ − ln̂ |
|x
~ + ln̂ |
n̂.x
~
n̂.x
~
n̂.x
~
~p .x
~
Q
1+l
−
1
+
l
=
k2Ql
=k
, l ≪ |x
~|
Φ(x
~)=k
|x
~ |2
|x
~ |2
|x
~ |3
|x
~ |3
|x
~|
Φ(x
~)=k
Figura 3. Dipolo. Las lineas equipotenciales están dibujadas en verde
Ejercicios
Una línea de longitud L está uniformemente cargada con una carga total Q. Encontrar el
potencial electrostático en un punto P, situado a una distancia h del punto medio de la línea.
dx
Q
Q
dQ = dx
dV = k √
L
L x2 + h 2


q 2
L
L
+ h2 
dx
Q  2+
4
√
q 2
= k log

L
L
L
x2 + h 2
−2 +
+ h2
4
dV = k √
Q
V =k
L
Z
L
2
L
−2
dQ
,
x2 + h 2
Ejercicios
Ejercicio 2: Una partícula alfa con energía cinética 1.7x10−12 J es lanzada ,desde muy
lejos , sobre un núcleo de Platino. Encontrar la distancia mínima de aproximación al núcleo.
Q(alfa) = 2e,Q(platino) = 78e. Trate las dos partículas como distribuciones esféricas de carga
y desprecie el retroceso del núcleo.
Sol: La energía mecánica de la partícula alfa cuando está muy lejos del núcleo de aluminio es
puramente cinética:
E i = Ki
En el punto de máxima cercanía la energía mecánica de la partícula alfa es puramente
potencial:
Ef = k
E f = Ei , d = k
QαQplatino
d
QαQplatino
= 2.1 × 10−14m
Ki
Ejercicios
Potencial debido a un disco uniformemente cargado, sobre su eje
• Usando coordenadas polares se tiene:
Φ(z) = k
Z
0
q
• σ = πa2
a
√
2πrσ
2
2
dr √
= 2πkσ a + z − |z |
r2 + z 2
Energía Potencial Electrostática
• Energía de dos cargas q1,q2 en x1y x2=trabajo necesario para traer 2 a su posición actual
en contra del campo de q1(La situación es simétrica)=q2Φ1(x2).
• Si agrego q3, además de la energía anterior debo sumar q3 Φ1,2(x3)=trabajo necesario
para traer 3 desde infinito a su posición actual en contra del campo debido a 1,2.
• Para N cargas se tiene
q iq j
1X
k
U=
|x
~i − x
~j|
2
i=
/j
NOTAR el factor 1/2 para no contar doble.
• Para un continuo se tiene que
Z
Z
′)
1
1
ρ(x
~
)ρ(x
~
U=
=
d3xd3x ′k
d3xρ(x
~ )Φ(x
~)
′
2
2
|x
~ − ~x |
Energía asociada a un Campo Eléctrico
Recordemos que:
~ = −∇
~ Φ, ∇.E = ρ
E
ε0
Se tiene:
1
U=
2
Z
V
ε
d3xρ(x
~ )Φ(x
~)= 0
2
Z
V
ε
d3x∇.E Φ = 0
2
Z
V
Z
ε
d3x∇.(E Φ) − 0 d3xE.∇Φ
2 VZ
I
ε
ε0
dS.EΦ + 0 d3xE.E
2 V
2 S
Si V incluye tod el espacio. S es la esfera de radio infinito. El flujo de EΦ se anula allí:
1
2
I
S
2
2πQ2
1
2Q
→ 0, si R → ∞
dS.EΦ = 4πR 3 =
R
R
2
Podemos decir que la energía se acumula en el campo eléctrico con una densidad:
u(x
~)=
ε0 ~ 2
E (x
~)
2
Ecuación de Poisson
De la forma diferencial de la ley de Gauss sabemos que:
~ .E
~ = ρ
∇
ε0
~ = −∇
~ Φ. Entonces se obtiene la ecuación de Poisson para el potencial electrostático:
pero E
~ 2Φ = − ρ
∇
ε0
Si ρ = 0 se tiene la ecuación de Laplace.
La ecuación de Poisson permite encontrar el potencial en todo el espacio si se especifican
las condiciones de borde. Interesa especificar las condiciones de borde de tal manera que la
solución para el campo eléctrico sea única.
Notar que la solución de la ecuación de Poisson es única, si es única la solución de Laplace
en el mismo volumen. En efecto, supongamos que tenemos dos soluciones de la ecuación de
Poisson:
~ 2 Φ1 = − ρ ∇
~ 2Φ2 = − ρ ∇
~ 2(Φ1 − Φ2) = 0
∇
ε0
ε0
así que la solución de la ecuación de Poisson es la suma de una solución particular más una
solución de la ecuación de Laplace. Si las condiciones de borde son tales que la solución de
la ecuación de Laplace se anula, la solución de la ecuación de Poisson es única.
Ecuación de Laplace
Teoremas de Green:
Z
Z
I
~ (φ∇ψ − ψ∇φ)
d3x(φ∇2 ψ − ψ∇2 φ) =
d3x∇(φ∇ψ − ψ∇φ) =
dS
V
V
S
Si φ satisface la ecuación de Laplace en V se tiene:
Z
d3x∇(φ∇φ) =
V
Z
d3x∇φ.∇φ =
V
I
~ φ∇φ
dS
S
~ = n̂ dS, donde n̂ es el vector unitario normal a la superficie en el punto.
Notar que d S
Las condiciones de borde más utilizadas son:
• Dirichlet. Si se da el valor del potencial en la superficie cerrada S, entonces el potencial
en V es único. En efecto, supongamos que hay dos soluciones φ1, φ2 a la ecuación de
Laplace en V . Se tiene que ψ = φ1 − φ2 también satisface la ecuación de Laplace en V .
En S se tiene ψS = φ1S − φS2 = 0, dado que las dos soluciones son iguales en S.
Apliquemos la segunda fórmula de Green a ψ:
Z
V
d3x∇ψ.∇ψ =
I
S
~ ψ∇ψ = 0, ∇ψ = 0, ψ = constante = 0
dS
Condiciones de Neumann
~ φ en S. Usando el mimo argumento anterior
En lugar de dar el potencial, se especifica n̂.∇
se encuentra que:
ψ = Constante
Por lo tanto, la solución a la ecuación de Laplace en V es única, salvo por una constante
~ = −∇
~ φ es único.
aditiva. Esto implica que el campo eléctrico en V ,E
Superficie Conductora
Se obtiene que a lo largo de una curva
tangente a la superficie en cada punto, que
conecta dos puntos a, b de la superficie
conductora:
Figura 4.
El campo eléctrico tangente a una superficie
conductora es nulo. Para probar este
enunciado consideramos la trayectoria azul
con el lado más largo L y el más corto l
en la fig. 2.
I
~ .d ~x = EtL Et = 0
0=
E
C
Φa − Φb = −−
Z
a
~ (x
d ~x .E
~)=0
b
Es decir, la superficie de un conductor es
equipotencial.
El campo eléctrico es normal a la superficie
equipotencial en cada punto.
Campo eléctrico al interior de una superficie conductora
Figura 5.
Consideremos una cavidad al interior de
un conductor. La superficie interior del
conductor, que contiene el punto A es
equipotencial.
Supongamos que
potencial distinto
azul dibujamos la
que contiene a P.
el punto P tiene un
al potencial de A. En
superficie equipotencial
Rodeamos la superficie
equipotencial que contiene a P con la
superficie gaussiana que está en morado.
El campo eléctrico se dirige de un punto
de alto potencial a un punto de potencial
más bajo. Por lo tanto, todas las lineas de
campo apuntan de la superficie que contiene
a A a la superficie que contiene a P o
viceversa.Esto es el flujo del campo eléctrico
a través de la superficie morada no es nulo;lo
que no puede ser porque no hay cargas al
interior de la superficie gaussiana.
El potencial de cualquier punto interior a
la cavidad es el mismo que el potencial de
A. Por lo tanto el gradiente del potencial
~ =~0.
se anula. E
Campo eléctrico al interior de una superficie conductora cerrada
Consideremos una superficie cerrada S conductora, que rodea un volumen V.
Sobre S se tiene que ΦS = Φ0 = constante.
Al interior del volumen V, se satisface la ecuación de Laplace:∇2Φ = 0
Sabemos que la solución a la ecuación de Laplace es única, si damos el valor del potencial
sobre la superficie cerrada S(condiciones de Dirichlet). Por lo tanto Φ(x
~ ) = Φ0 en todo el
~ (x
~ Φ(x
~ Φ0 =~0.
volumen V . Entonces E
~ ) = −∇
~ ) = −∇
El campo eléctrico es nulo al interior de una superficie conductora cerrada.
Ionización y Descarga de Corona
Las moléculas del aire se ionizan a una magnitud de campo eléctrico Ea = 3 × 106V /
m(Fortaleza dieléctrica del aire); debido a esto el aire se vuelve conductor.
Hasta qué voltaje podemos cargar una superficie esférica conductora de radio R?
Sabemos que el potencial en tal caso está relacionado con la magnitud del campo eléctrico por:
E =k
Q
Q
V
=
k
V = ER
R2
R
Por lo tanto Vmáx = EaR. Es imposible agregar carga a la esfera, para superar este potencial,
porque el aire se vuelve conductor y las cargas escapan de la esfera.
Como ejemplo, para R = 1cm. se obtiene Vmáx = 3 × 106 × 10−2V = 30000V .
Se puede aumentar el voltaje máximo construyendo esferas conductoras de mayor radio, como
en el generador de Van Der Graaff, que con R=2m llega a Vmáx = 6 × 106V .
Se puede aumentar aún más los voltajes máximos, sumergiendo todo el aparato en un fluido
con Ea mayor como el SF6(sulfuro hexaflorido).